Экспериментальное обнаружение и исследование эффекта спинового экранирования в тонкопленочных гетероструктурах сверхпроводник/ферромагнетик

Актуальность темы

.

Взаимодействие двух антагонистических явлений магнетизма и сверхпроводимости в магниторазбавленных сплавах и интерметаллических соединениях изучается уже в течение полувека и до сих пор остается в центре внимания физиков, занимающихся сверхпроводимостью (см, например, [1,2]). Антагонистическими эти два состояния вещества оказываются вследствие того, что ферромагнетизм требует параллельного взаимного расположения электронных спинов в то время как сверхпроводимость — их антипараллельной ориентации.

Ещё в 50-х годах В. Л. Гинзбург [3], нобелевский лауреат 2003 года, первым поставил вопрос, может ли быть ферромагнетик сверхпроводником или нет. Его ответ был отрицательным, хотя он был основан скорее на интуитивном анализе ситуации. В то время микроскопическая теория сверхпроводимости [4] еще не была создана, однако ответ оказался правильным. Сейчас ясно, что при обсуждении этого вопроса необходимо иметь ввиду несколько важных свойств сверхпроводящего и ферромагнитного состояний. В простейшем ферромагнетике локализованные спины ионов остова ориентированы в одном направлении даже в нулевом магнитном поле. Если ферромагнетик является металлом, то в нем имеются электроны проводимости. Между локализованными спинами и спинами электронов проводимости существует обменное взаимодействие вида.

Н= Д5<�г) (1) здесь 3 — интеграл обменного взаимодействия, в и о — спины локализованных моментов и электронов проводимости, соответственно), которое пытается сориентировать спины электронов проводимости также в одном направлении. Таким образом, зона проводимости ферромагнетика расщеплена на две подзоны. Электроны проводимости со спином вверх и спином вниз имеют различные энергии. Для элементных ферромагнетиков таких как железо, кобальт или никель это расщепление оказывается порядка 1 эВ. Если говорить об обычном сверхпроводнике с синглетным спариванием, то в нем электроны образуют куперовские пары, в которых спины электронов противоположно ориентированы, а суммарный орбитальный момент равен нулю. Электроны в куперовской паре расположены друг от друга на микроскопически большом расстоянии порядка длины когерентности & (или размера куперовской пары). Величина & для разных сверхпроводников варьируется в довольно широких пределах. Например, для олова или свинца величина? составляет несколько сот нанометров, а для высокотемпературных сверхпроводников она оказывается в сотни раз меньшей величиной. Если какое-то воздействие выстроит спины электронов пары в одном направлении, то сверхпроводимость разрушится. В соответствии с микроскопической теорией сверхпроводимости Бардина-Купера-Шриффера [4] энергия спаривания электронов в куперовской паре Д= 3.5квТ (здесь кв — постоянная Больцмана, Тс — температура сверхпроводящего перехода) оказывается в сотни раз меньше энергии, поляризующей спины в ферромагнетике. Вот почему ферромагнетик не может быть сверхпроводником. Тем не менее, давние эксперименты группы Матиаса [5,6] по измерениям температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс и температуры ферромагнитного упорядочения Тм показали пересечение кривых зависимости Тс и Тм от концентрации редкоземельной магнитной примеси в сверхпроводящем сплаве. А это означает, что в области ниже обеих кривых можно ожидать сосуществование ферромагнетизма и сверхпроводимости. Прямые же измерения намагниченности в сверхпроводнике затруднены, поскольку на поверхности сверхпроводника в магнитном поле циркулируют незатухающие токи, вследствие так называемого эффекта Мейсснера. Они экранируют вклад в намагниченность, обусловленный магнитными ионами. В то время, когда проводились эксперименты группы Матиаса, метод неупругого рассеяния нейтронов, который позволяет зафиксировать само наличие и тип магнитного упорядочения, еще не получил своего развития. Помимо того, что ферромагнетизм подавляет сверхпроводимость, в этом явлении существует еще одно обстоятельство, связанное с самой возможностью возникновения ферромагнитного порядка в сверхпроводнике. Дело в том, что магнитное упорядочение в спин-системе локализованных моментов редкоземельных примесей возникает за счет косвенного обменного взаимодействия через электроны проводимости, взаимодействие Рудермана-Киттеля-Касуйи-Иосиды (РККИ). Это взаимодействие, в свою очередь, оказывается пропорциональным спиновой восприимчивости электронов проводимости. В соответствии с теорией БКШ спиновая восприимчивость электронов проводимости в сверхпроводнике уменьшается с уменьшением температуры и оказывается равной нулю при Т= О К. Это означает, что сама возможность магнитного упорядочения примесей в сверхпроводнике становится сомнительной. Теоретики в 60-е годы проявили большую активность, обсуждая, как можно организовать сосуществование ферромагнетизма и сверхпроводимости. Принимал в этом обсуждении участие и второй нобелевский лауреат 2003 года A.A. Абрикосов. Он придерживался точки зрения, что сильное спин-орбитальное взаимодействие позволяет сохраняться куперовским парам и при не равном нулю полном спине. Вместе с тем более красивой и не менее правдоподобной является идея, предложенная Андерсоном и Су лом [7]. Они предположили, что ферромагнитное упорядочение в сверхпрводнике возникает в доменах с размерами меньше длины когерентности & или размера куперовской пары сверхпроводника. Такое состояние не подавляет сверхпроводимость, поскольку оно не создает обменное поле на размерах куперовской пары. Позднее в 80-х годах эксперименты по рассеянию нейтронов [8], которые чувствительны к пространственной ориентации спинов, показали наличие спиральной структуры. В этих экспериментах образцы представляли собой интерметаллические соединения с формулой (RE)Rh4B4 (здесь RE — это редкоземельный магнитный ион). Как видно из Рис. 1, отображающего ъ 3 г 1 о -1 -2.

Мг 50 I О.

1 1 1 1 1 1 1 ! ЕгВЦБ^ ' 'Г.

А * | —.

4 — «.. .* .•. «' *. ¦¦» «» *.

Я иЛ.

1 I 1 1 ! [ 1 1 1 V.

Тс2.

3 4 5 6.

Температура, Я.

8 9.

Тс,.

Рис. 1. Зависимости магнитной восприимчивости по переменному току / и электросопротивления Я от температуры для соединения ЕгШ14В4 [8]. Температурный гистерезис вблизи ТС2 = 0.93 К для обеих величин отражает природу фазового перехода из сверхпроводящего в нормальное ферромагнитное состояние. Последующие эксперименты по рассеянию нейтронов показали, что в узком интервале температур в окрестности Тс2 в этом соединении одновременно сосуществуют сверхпроводимость и спиральная магнитная структура. температурную зависимости электросопротивления и намагниченности образца ЕгШ14В45 при понижении температуры до Тс1 = 8.7 К возникает сверхпроводимость. Далее в узком температурном интервале в окрестности ТС2 — 0.93 К, согласно нейтронным измерениям, возникает спиральная магнитная структура. Она не подавляет сверхпроводимость. При дальнейшем понижении температуры возникает ферромагнитный порядок и сверхпроводимость пропадает.

Еще раньше в 70-х годах экспериментальные исследования ЭПР в сверхпроводниках, проводившиеся в лаборатории физики металлов Казанского физико-технического института АН СССР [9,10], подтвердили наличие нового типа обменного взаимодействия между магнитными примесями в сверхпроводнике, которое при низких температурах может приводить к так называемому криптоферромагнитному (спиральному) упорядочению. Данные по ЭПР показали следующее. Исследовался ЭПР на локализованных моментах Ег, внедренных в небольшом количестве в Ьа. Между магнитными ионами эрбия в нормальном состоянии имеется косвенное обменное взаимодействие типа РККИ. РККИ-взаимодействие заключается в том, что локализованные моменты примесей поляризуют спины электронов проводимости за счет б-Г взаимодействия. Другой локализованный момент, опять таки, за счет взаимодействия чувствует эту поляризацию. Таким образом, возникает косвенное обменное взаимодействие между локализованными моментами через электроны проводимости. Это взаимодействие в разбавленных магнитных сплавах, как уже указывалось выше, приводит обычно к магнитному упорядочению при низких температурах.

Что происходит с этим взаимодействием в СП состоянии? В свое время считалось, что РККИ-взаимодействие в сверхпроводящем состоянии ослабевает, поскольку спиновая восприимчивость электронов проводимости должна в сверхпроводящем состоянии стремиться к нулю при понижении температуры. Это предсказание, в принципе, верно. Здесь только надо быть аккуратным. Надо всегда сравнивать среднее расстояние между примесями и длину когерентности сверхпроводника Если куперовская пара умещается в пространстве между магнитными ионами, то оказывается, что нет промежуточного объекта со спином (куперовская пара имеет спин, равный нулю), через который могут взаимодействовать локализованные моменты. В действительности же в магнитных сплавах, содержащих несколько атомных процентов магнитных примесей, среднее расстояние между магнитными ионами может оказаться много меньше длины когерентности, как это имеет место в сплаве Ьа-Ег. Это значит, что ближайшие друг к другу локализованные моменты, которые взаимодействуют через РККИ-взаимодействие, не будут видеть другого электрона куперовской пары. Он слишком далек от этого места. Вследствие этого во взаимодействии на среднем расстоянии ничего меняться не будет. Однако на расстояниях порядка длины когерентности локализованные моменты будут чувствовать поляризацию спинов электронов проводимости с противоположным относительно этого знаком. Это происходит благодаря сверхпроводящим корреляциям электронов в куперовском конденсате. Этот факт был установлен в результате исследований ЭПР в сверхпроводниках. Вот, что было известно о «сверхпроводящем» обмене в разбавленных магнитных сплавах. Как уже указывалось выше, этот обмен должен приводить при низких температурах в сверхпроводящем состоянии к так называемому криптоферромагнитному состоянию. Подытоживая написанное выше, можно сделать вывод о том, что в сплавах происходит с одной стороны подавление сверхпроводимости ферромагнетизмом, с другой — при определенных условиях может происходить модификация ферромагнитного состояния сверхпроводимостью.

Взаимное влияние сверхпроводимости и ферромагнетизма оказывается еще более интересным при его исследовании в искусственно приготовленных тонкопленочных слоистых системах, состоящих из сверхпроводящих и ферромагнитных слоев. В этом случае сверхпроводимость и ферромагнетизм разнесены в пространстве, и это явление называется эффектом близости сверхпроводник/ферромагнетик (С/Ф). В случае тонкопленочных гетероструктур С/Ф сверхпроводимость разрушается вследствие проникновения купер овских пар в Ф-слой, где они подвергаются воздействию обменного поля (см., например, обзор [11]). В этом случае можно ожидать сильное подавление сверхпроводимости ферромагнетизмом. Рассмотрим двухслойную пленочную систему С/Ф (Рис. 2). Для того, чтобы огцутить насколько сильно это подавление, проанализируем так называемый куперовский предел. Он означает, что толщины Фи С-слоев меньше соответствующих длин когерентности. Допустим вдобавок, что интерфейс С/Ф абсолютно прозрачен для куперовских пар, т. е. они могут беспрепятственно проникать с одной стороны бислоя на другую. В этом случае можно «размазать» обменное поле, действующее только в Ф-слое Нех, на весь образец и получить эффективное поле пех Пех КА) здесь df ж с1ц — толщины Фи С-слоев, соответственно. Зеемановскую энергию, производимую этим эффективным обменным полем Н1(/, необходимо сравнить с энергией связи электронов в куперовской паре, А «3.5квТс. Если взять для примера железо в качестве Ф-слоя 1 эВ), а свинец или ниобий в качестве С-слоя (Гс~ 10 К), то мы увидим, что одного монослоя железа достаточно, чтобы полностью подавить сверхпроводимость слоя свинца или ниобия толщиной 70 нм. На самом деле ситуация оказалась гораздо более сложной и интересной.

Первая работа по изучению эффекта близости С/Ф была выполнена группой Вертхамера в 1965 году [12]. В этой работе сверхпроводником являлся свинец, в качестве Ф-слоев использовались Ре, N1 и вё, а также сплавы 1% Ре в Мо и 2.9% вс! в РЬ. Были измерены зависимости Тс от толщины слоя свинца. Интерпретация полученных данных была проведена с.

С Ф фл/х () нех.

— —. Л — .к.

Рис. 2 Двухслойная система сверхпроводник/ферромагнетик. использованием комбинации теорий Де Жена — Вертхамера для сверхпроводящего эффекта близости с нормальным немагнитным металлом [13−15] и модели сверхпроводимости в присутствии магнитных примесей Абрикосова-Горькова [16]. Было получено качественное согласие теории с экспериментальными результатами. Делалась попытка [17] использовать тонкие слои хрома в мультислоях со сверхпроводящим сплавом Pb-Bi для усиления пиннинга вихрей. Группой Шуллера в Аргонской Национальной Лаборатории изучались свойства сверхрешеток Mo/Ni и V/Ni [18−20]. При исследовании температурной зависимости верхнего критического поля НС2 в мультислоях С/Ф в параллельной ориентации магнитного поля относительно плоскости образца в этих работах была, в частности, впервые обнаружена двумерная сверхпроводимость. Первые значительные по полученным результатам работы были выполнены в группе Кеттерзона в Иллинойсе [21,22]. Ими изучались сверхпроводящие свойства сэндвичей Fe/V/Fe и сверхрешеток VmFen. Помимо двумерного характера сверхпроводимости в параллельной ориентации образцов относительно внешнего магнитного поля, было впервые обнаружено «возвратное» поведение Тс в зависимости от толщины слоев железа [22]. Для двух из пяти образцов с различными фиксированными значениями толщины слоя ванадия в зависимости Tc (dFe) (Рис. 3) было обнаружено появление сверхпроводимости при одном большом значении dpe после ее исчезновения при малых dFe. Авторы отметили, что такое поведение Тс является неожиданным в рамках имеющихся теорий эффекта близости С/Ф. Первый обзор результатов изучения эффекта близости С/Ф был написан Джином и Кеттерзоном в 1989 году [23]. Полученные свидетельства наличия «возвратной» сверхпроводимости дали первый толчок развитию теории. Радович и др. [24,25] предприняли попытку объяснить возвратное поведение Тс, предположив, что фазовое различие в парных волновых функциях двух соседних С-слоев, разделенных Ф-слоем, не обязательно равно нулю, а может принимать значения между 0 и тт. Согласно расчетам для мультислоев С/Ф это может приводить к осцилляциям Тс как.

П (число атомных слоев).

Рис. 3. Зависимость температуры сверхпроводящего перехода Тс от толщины слоев железа для сверхрешеток VmFen (питколичество атомных слоев) [22]. функции толщины Ф-слоя. Вместе с тем, экспериментальные результаты, полученные группой Кеттерзона и побудившие эти теоретические исследования, недостаточны для утверждения, что тг-фаза существует в исследованных образцах. Кава1учи и Сома [26] экспериментально обнаружили, что в тонкопленочных мультислоях БеЛЧЬ при толщине слоев железа, меньших 3 нм, ферромагнетизм исчезает. Осталось невыясненной причина этого исчезновения. То ли это образование сплава на интерфейсе, то ли проявление двумерного характера ферромагнетизма. Измерения Нс2(Т) в параллельной ориентации поля относительно плоскости образца с ферромагнитными слоями железа указывали на двумерный характер сверхпроводимости.

Таким образом, первые эксперименты по изучению взаимодействия сверхпроводимости и ферромагнетизма в пленочных гетероструктурах С/Ф выявили, что в случае С/Ф структур, как и ожидалось, подавление сверхпроводимости оказывается несколько большим, чем в С/Н структурах (Н — нормальный металл). Кроме того, обнаруживается немонотонная зависимость Тс от толщины ферромагнетика.

В настоящее время многие особенности эффекта близости С/Ф довольно хорошо поняты. Не последнюю роль в этом понимании сыграла группа Тарифуллина, работающая в КФТИ [27]. Этой группой были изучены свойства тонкопленочных систем С/Ф на базе сверхпроводников №>, РЬ, V. В качестве ферромагнетика использовалось железо, а также сплав железо-палладий. Было показано, что характер изменения Тс с изменением толщины слоя железа в образцах Т^Ь/Те сильно зависит от методики приготовления [28,29]. Из этого можно было заключить, что определяющую роль во взаимодействии сверхпроводимости и ферромагнетизма играет качество границы раздела С/Ф. Измеряя намагниченность образцов с различной толщиной железа (это подробно будет описано во второй главе данной работы) они сделали вывод, что на границе раздела в системах ИЬ/Бе образуется «мертвый» в магнитном отношении слой железа, толщиной примерно 0.5 — 0.7 нм. Этот слой возникает из-за взаимной диффузии атомов ниобия и железа через границу раздела. В результате анализа полученных экспериментальных данных было показано, что наличие «мертвого» в магнитном отношении слоя железа на границе С/Ф может привести немонотонному поведению Тс от толщины слоя железа. Вопрос о том, каким будет Тс в системах С/Ф при отсутствии промежуточных слоев, оставался открытым.

Для того, чтобы исключить влияние промежуточного слоя при изучении эффекта близости, была выбрана система РЬ/Ре [30]. Эти два металла не растворяются друг в друге вплоть до самых малых концентраций, даже в жидкой фазе. Подробный анализ структур границ раздела в многослойных тонкопленочных металлических гетероструктурах приводится в Главе 2 данной диссертационной работы. Исследования показали, что в этой системе также не происходит сильного подавления температуры сверхпроводящего перехода пленки свинца, и также возникает немонотонная (осцилляционная) зависимость Тс от толщины слоя железа. Основным выводом работы была констатация факта, что причиной слабого подавления сверхпроводимости является ограниченная прозрачность границы раздела двух металлов для электронов проводимости. Ограничение прозрачности в данной ситуации возникает по двум причинам. Первая — это сильное различие электронных структур свинца и железа, приводящее к слабой гибридизации зон проводимости двух металлов, находящихся в контакте друг с другом, вторая — наличие квантово-механического барьера на границе раздела, из-за расщепления зоны проводимости ферромагнетика на две подзоны со спином вверх и со спином вниз. Из квантовой механики известно [31], что коэффициент отражения электронов от границы раздела двух металлов оказывается пропорциональным квадрату разности фермиевых волновых векторов этих двух металлов.

Почему температура сверхпроводящего перехода в этой системе проявляет осцилляционный характер с изменением толщины ферромагнитного слоя? Анализ полученных результатов показывает, что такое поведение Тс связано с реализацией состояния Ларкина-Овчинникова-Фульде-Феррела (состояния ЛОФФ), когда в ферромагнетике возникает неоднородное сверхпроводящее состояние. Качественное описание физики этого явления было предложено Демлером и др. [32]. Рассмотрим куперовскую пару, проходящую через границу раздела С/Ф в ферромагнитный слой. В ферромагнетике из-за обменного взаимодействия зона проводимости расщеплена на две подзоны (Рис. 4(а)): подзона электронов со спином, ориентированным параллельно обменному полю, и подзона электронов с антипараллельно ориентированным спином. Очевидно, что один электрон куперовской пары, оказавшейся в Ф-слое, со спином параллельным обменному полю окажется в более выгодном по энергии состоянии, чем второй электрон с антипараллельным спином. Это означает, что, потенциальная энергия первого электрона понизится на величину энергии обменного поля в ферромагнетике, в то время как потенциальная энергия второго увеличится на ту же самую величину. Из условия закона сохранения энергии кинетическая энергия одного электрона уменьшится, а второго увеличится. Таким образом, абсолютные величины моментов импульса электронов куперовской пары в ферромагнетике отличаются, т. е. суммарный импульс пары Акр = - к" ип — 21/ур (здесь / - энергия расщепления зоны проводимости ферромагнетика, а Ур — фермиевская скорость электронов в ферромагнетике) не равен нулю (см. Рис. 4(6)), как это имеет место для пар в сверхпроводящем слое. Отличие от нуля суммарного импульса пар Акр Ф 0 приводит к очень важному следствиюпространственной модуляции амплитуды пар в объеме материала, т. е. к неоднородному сверхпроводящему состоянию.

Действительно, парную волновую функцию куперовской пары вдоль одного направления х, с учетом инвариантности перестановки электронов в паре, можно записать как:

П + Где (3) а), ! Атр — ф-^ 2.1ШЧ Л/р 1 Е г, тах.

М V J к К" Г У к Е.

Рис. 4. (а) Проникновение куперовской пары из сверхпроводящего слоя в ферромагнитный с расщепленной зоной проводимости на две подзоны: со спином вверх и со спином вниз (в модели свободных электронов), (б) Ферми-сечение: куперовские пары, объединяющие электроны с импульсами К" &tradeи Япт вдоль одного из трех направлений (например, вдоль оси х). Суммарный импульс пары Акр = к!" &trade- - к" «» ФО. Ерэнергия Ферми.

Ft~ exp[i (-kfax + k? in)x] = exp (-iAfcFx), (4) F2~ exp[i (+k™ax — kfin) x] = exp (+iAfcFx). (5).

Fi и F2 — волновые функции куперовских пар 1 и 2, соответственно (см. Рис. 4(6)). В этом случае получим, что амплитуда парной функции в ферромагнетике F ~ cos (AkFx) осциллирует в пространстве. Таким образом, амплитуда сверхпроводящей волновой функции в ферромагнитном слое спадает экспоненциально при проникновении вглубь ферромагнитного слоя (как в случае контакта сверхпроводника с нормальным металлом), при этом она осциллирует в пространстве. Предположим, что толщина ферромагнитного слоя меньше или соизмерима с глубиной проникновения куперовских пар, тогда парная волновая функция, проходящая через границу раздела С/Ф, будет интерферировать с волной, отраженной от внешней поверхности ферромагнитного слоя. Как результат, поток парной волновой функции, пересекающей границу раздела, становится модулированным толщиной ферромагнитного слоя df. Вследствие этого связь электронных систем ферромагнетика и сверхпроводника может оказаться модулированной, и Тс будет осциллировать в зависимости от df. Если интерференция на границе раздела С/Ф носит конструктивный характер, то можно ожидать максимальное значение Гс. Если интерференция деструктивная, то Тс будет минимальной.

Окончательно вопрос о возможности реализации состояния ЛОФФ в системах С/Ф был решен при экспериментальном изучении системы V/Fe [33]. Ванадий и железо являются полностью растворимыми друг в друге металлами. В связи с этим при их контакте друг с другом, в отличие от пары металлов, образующих интерметаллическое состояние в результате экзотермической реакции, не происходит образования промежуточного слоя. Кроме того, эти металлы обладают очень схожей электронной структурой, и прозрачность их границы раздела ограничивается только квантово-механическим барьером из-за расщепления зоны проводимости ферромагнетика. Вследствие высокого качества границ раздела С/Ф в этой системе удалось наблюдать уникальное квантово-механическое явление возвратной сверхпроводимости (Рис. 5), когда с увеличением толщины ферромагнитного слоя температура сверхпроводящего перехода Тс сначала быстро уменьшается, сверхпроводимость пропадает, а затем при больших толщинах ферромагнитного слоя появляется вновь, Тс возрастает и насыщается с дальнейшим увеличением толщины Ф-слоя [33].

При исследовании ферромагнитного резонанса в эпитаксиальной монокристаллической системе У/Рё1.хРех была обнаружена трансформация ферромагнитного состояния в криптоферромагнитное состояние под воздействием сверхпроводимости [34]. Это явление абсолютно идентично предложенному Андерсоном и Сулом для сосуществования сверхпроводимости и магнитоупорядоченного состояния в магниторазбавленных сплавах и интерметаллических соединениях [7].

И, наконец, было показано, что эффект близости С/Ф может быть использован в спинтронике в качестве принципа работы спинового клапана для сверхпроводящего тока [35,36]. Именно в связи с этим в последнее время интерес к изучению эффекта близости С/Ф вновь сильно возрос. Предполагаемый спиновый клапан представляет собой слоистую тонкопленочную структуру, в которой текущий через нее сверхпроводящий ток может быть включен или выключен путем изменения взаимной ориентации намагниченности ферромагнитных слоев. Опубликовано уже более десятка работ, посвященных изучению возможности реализации той или иной конструкции спинового клапана [37−42]. Однако до сих пор реального полного переключения изученных конструкций из сверхпроводящего в нормальное состояние достигнуть не удалось.

Помимо спинового клапана для сверхпроводящего тока, привлекающего особое внимание исследователей, имеются теоретические предсказания эффекта близости, ожидающие экспериментальной проверки (см, например, [27]). Как уже указывалось выше, большинство особенностей тр-,—1|| |—| | | | | к, | ,—I |.I «|) | «11—1| «.1 ' ¦ «М V.

Л1I<�лI".>. «- «1».

Рис. 5. Зависимость температуры сверхпроводящего перехода Тс от толщины слоя железа у трехслойного образца Ре/У/Бе с толщиной ванадия <1у= 33.9 нм. Экспериментальное обнаружение явления возвратной сверхпроводимости [33]. эффекта близости С/Ф, связанных с проникновением сверхпроводимости в ферромагнитный слой, хорошо поняты. Недавно Бержеретт и др. [43] задались вопросом относительно ферромагнетизма, а именно вопросом, может ли ферромагнитный порядок проникать в сверхпроводник на большие расстояния порядка Этот эффект может быть назван «обратным» эффектом близости. Причина того, почему магнитный порядок может проникать в сверхпроводник, может быть легко понята на качественном уровне. Этот эффект возникает в связи с тем, что куперовские пары имеют размер порядка Предположим, что ферромагнитный слой тоньше, чем Вдобавок к этому допустим, что куперовские пары являются жесткими объектами с противоположно направленными спинами электронов. Очевидно, что пары, полностью находящиеся в сверхпроводнике (Рис. 6), не дают вклада в магнитный момент сверхпроводника. В то же время существую пары, расположенные в пространстве более сложным образом, в которых, например, один электрон пары находится в сверхпроводящем слое, а другой — в ферромагнитном (Рис. 6). Именно эти пары дают вклад в магнитный момент сверхпроводника. Направление вдоль магнитного момента М в ферромагнетике является предпочтительным для электрона пары, расположенной в ферромагнитном слое. Данное обстоятельство вынуждает спин другого электрона куперовской пары быть противоположным М. Это означает, что все такие пары дают вклад в магнитный момент сверхпроводника. При этом направление намагниченности электронов в этой области противоположно направлению магнитного момента М в ферромагнетике. В связи с этим данный эффект правильнее называть эффектом спинового экранирования. Речь идет о зонном ферромагнетике или об электронах проводимости в ферромагнетике, спины которых за счет обменного Б (1-взаимодействия выстраиваются параллельно спинам локализованных моментов (интеграл Бё-взаимодействия имеет ферромагнитный знак). Индуцированный магнитный момент проникает на расстояние, сравнимое с размером куперовской пары Эта.

С Ф фл/>ф фл М |.

113 л. —————————ь. йг л—. -к.

Рис. 6. Схема проникновения магнитного момента в сверхпроводящий слой в системе С/Ф в результате реализации обратного эффекта близости [43]. картина, предсказанная теоретически, очень важна для понимания эффекта близости С/Ф в целом. В связи с этим, экспериментальная проверка теории Бержеретт и др. [43] может оказаться одним из последних принципиальных шагов в изучении взаимодействия сверхпроводимости и ферромагнетизма в тонкопленочных гетероструктурах С/Ф.

Теоретическое предсказание эффекта спинового экранирования стимулировало попытки экспериментально наблюдать этот эффект. Так, например, в мультислойной структуре [УВа2Сиз07/Ь%б70ао.ззМпС)з] изменение профиля намагниченности вблизи границы раздела С/Ф, полученное из экспериментов по неупругому рассеянию нейтронов, были интерпретированы как эффект спинового экранирования в сверхпроводящих слоях [44]. Однако несколько позднее истинная физическая причина, а именно перенос заряда через интерфейс, приводящий к реконструкции орбитальных состояний в соединении Ьа0. б7Сао.ззМпОз вблизи границы раздела, была однозначно установлена [45]. К моменту начала данной диссертационной работы никаких однозначных экспериментальных подтверждений эффекта спинового экранирования в литературе не было.

Целью данной диссертационной работы являлось обнаружение эффекта спинового экранирования и изучение его особенностей в слоистых гетероструктурах сверхпроводник/ферромагнетик.

Достижение поставленной цели во многом определялось правильным выбором экспериментального метода исследований. Эффект, обнаружение которого являлось главной целью данной диссертационной работы, по предварительным оценкам должен был оказаться чрезвычайно малым. В связи с этим нами были проанализированы возможности различных экспериментальных методов, позволяющих получать информацию о ¦локальном распределении спиновой поляризации электронов в образцах. Среди таких методов мы обсудили возможности метода спектроскопии низкоэнергетических мюонов цЗЯ и ядерного магнитного резонанса.

Спектроскопия низкоэнергетических мюонов цЗЯ позволяет измерить профиль локальных полей в сверхпроводящей пленке вблизи поверхности [46]. Мы обсуждали схему эксперимента, в котором пучок мюонов подавался бы через ферромагнитный слой в сверхпроводник в двухслойных пленках С/Ф. Однако возможности и доступность этого метода сильно ограничены. Это связано с тем, что амплитуда намагниченности, индуцированной вследствие эффекта спинового экранирования в сверхпроводящем слое ожидается очень малой, в особенности, если принять во внимание ограниченную прозрачность границы раздела С/Ф для электронов, образующих куперовские пары. Таким образом, был необходим экспериментальный метод с очень высокой чувствительностью к малым изменениям спиновой поляризации в сверхпроводящем слое. Таким методом, на наш взгляд, мог явиться ядерный магнитный резонанс (ЯМР). Сигнал ЯМР в металле за счет контактного взаимодействия ядер с электронами проводимости оказывается смещенным на величину так называемого сдвига Найта. Вследствие этого индуцированная спиновая поляризация в сверхпроводнике должна смещать локальные резонансные поля для ядерных спинов в сверхпроводящем слое, расположенных в пределах расстояния порядка 4 от границы раздела С/Ф. Неоднородное распределение локальных полей, возникающее вблизи границы раздела С/Ф будет характерным образом искажать форму линии ЯМР. Для того, чтобы зафиксировать экспериментально спиновую поляризацию, возникающую вследствие эффекта спинового экранирования, необходимо, чтобы толщина сверхпроводящего слоя несильно превышала длину когерентности сверхпроводника, в пределах которой эта поляризация и возникает. Это, в свою очередь, означает, что число ядер, вовлеченных в резонанс, будет чрезвычайно малым. Требование высокой чувствительности было удовлетворено созданием уникального спектрометра ЯМР.

Краткое содержание работы.

Описание конструкции созданного ЯМР спектрометра приведено в Главе 1 данной диссертации. В этой же главе диссертации описан метод молекулярно-лучевой эпитаксии, применявшийся при приготовлении образцов, а также метод малоуглового рассеяния рентгеновских лучей, использованный для характеризации качества поверхности, границ раздела слоев и уточнения толщин слоев в исследованных гетероструктурах.

Немаловажное значение в достижении цели, поставленной в данной работе, имел и выбор объекта исследования. Во второй главе данной диссертации проанализирован полученный к настоящему времени опыт по изучению структуры границ раздела в гетероструктурах С/Ф и выработаны рецепты выбора пары материалов с требуемыми свойствами границы их раздела. На основании этого анализа в качестве сверхпроводящего слоя предпочтительным во всех отношениях представлялся ванадий. Вместе с тем, оставался вопрос, удачен ли данный выбор с точки зрения ЯМР. Дело в том, что в свое время Ноер и Найт [47] на основании своих экспериментов пришли к выводу, что сдвиг Найта в ванадии не изменяется с переходом в сверхпроводящее состояние. Для наблюдения эффекта спинового экранирования наличие таких изменений является, как будет показано ниже, необходимым условием. Основываясь на собственном опыте группы, мы подвергли сомнению результаты Ноера и Найта и провели собственные исследования. Эти результаты изложены в Главе 3 данной диссертации. В этих исследованиях было показано, что сдвиг Найта в ванадии ведет себя точно так же, как и в ниобии. Таким образом, был сделан окончательный выбор ванадия в качестве сверхпроводящего слоя в наших образцах.

В качестве ферромагнитных слоев мы остановились на сплаве Рс11хРех и N1. Сплав Рё-Бе был выбран вследствие того, что путем изменения концентрации железа в сплаве можно изменять обменное поле внутри ферромагнетика. Уменьшение обменного поля в ферромагнетике, приводящее к увеличению коэффициента прозрачности границы С/Ф, способствует усилению эффекта спинового экранирования. Никель в качестве ферромагнитного слоя был выбран в связи с тем обстоятельством, что в ряду элементов переходного ряда он наиболее близок к материалу, в котором ферромагнетизм обусловлен зонными электронами, а не локализованными моментами. Как уже отмечалось выше, в случае ферромагнетизма, обусловленного зонными электронами, эффект спинового экранирования оказывается максимальным. Это обстоятельство позволяло надеяться на то, что в соответствии с теоретическими предсказаниями эффект спинового экранирования окажется значительным в меру того, насколько никель близок к зонному ферромагнетизму.

И, наконец, в четвертой главе диссертации изложены главные результаты данной диссертационной работы. В ней показаны результаты по обнаружению и изучению особенностей эффекта спинового экранирования в тонкопленочных гетероструктурах сверхпроводник/ферромагнетик. Научная новизна.

— Разработан новый сверхчувствительный спектрометр ЯМР, позволяющий детектировать сигнал ЯМР от тонких пленок ванадия или ниобия толщиной в несколько десятков нанометров.

— Обнаружено, что сдвиг Найта в ванадии уменьшается с переходом в сверхпроводящее состояние. Этот результат противоречит ранее полученным экспериментальным результатам Р. Ноера и В. Найта [3].

— По результатам измерений ЯМР на ядрах 51У в трехслойных системах Рё]. хРех/У/Рё1хБех и №/У/№ впервые обнаружен эффект проникновения спиновой поляризации в сверхпроводящий слой в тонкопленочных гетероструктурах сверхпроводник/ферромагнетик (эффект спинового экранирования).

Научная и практическая значимость работы.

Полученные результаты имеют фундаментальный характер и могут быть использованы при создании спинового клапана для сверхпроводящего тока. Понимание обнаруженного. явления проникновения спиновой поляризации в сверхпроводящий слой позволит детально выяснить микроскопическую природу функционирования спинового клапана для сверхпроводящего тока, основанного на эффекте близости сверхпроводник/ферромагнетик. На защиту выносятся:

Оригинальный стационарный спектрометр ЯМР, обладающий сверхвысокой чувствительностью и работающий на низкой частоте (6 МГц).

— Результаты исследований ЯМР по изучению поведения найтовского сдвига в ванадии при переходе в сверхпроводящее состояние. Обнаружено, что при переходе в сверхпроводящее состояние сдвиг Найта в ванадии уменьшается. Этот результат противоречит более ранним экспериментальным результатам Р. Ноера и В. Найта.

— Результаты измерений ЯМР на ядрах 51У в тонкопленочных гетероструктурах сверхпроводник/ферромагнетик (Р с! 1 ХР ех/У/Р с! 1 хРех и №/У/№), в которых было обнаружено уширение высокополевого крыла линии ЯМР. Анализ полученных данных показал, что обнаруженный эффект является экспериментальным свидетельством эффекта спинного экранирования.

Личный вклад автора: участие в разработке и изготовлении оригинального высокочувствительного спектрометра ЯМРвыбор режимов напыления пленок и приготовление образцовхарактеризация образцов методами малоуглового рентгеновского отражения и 8С>иГО-магнитометрииизмерение температуры сверхпроводящего перехода и критических магнитных полей у приготовленных образцовпроведение измерений ЯМРобработка полученных результатов и участие в их анализе и интерпретации. Достоверность работы определяется: разносторонней характеризацией исследуемых образцов современными методами с использованием уникального оборудования для проведения измерениймногократным тестированием созданного ЯМР спектрометра на образцах с известными резонансными параметрамивсесторонним анализом полученных экспериментальных результатов с привлечением всех существующих теоретических подходов. Апробация работы.

Результаты работы были представлены на следующих научных конференциях: 9-ый Международный Симпозиум «Порядок, беспорядок и свойства оксидов» (Ростов-на-Дону, п. Лоо, 2006) — Международная Конференция «EUROMAR magnetic resonance conference» (Санкт Петербург, 2008) — XIII Международный Симпозиум «Нанофизика и наноэлектроника» (Нижний Новгород, 2009) — Итоговая научная конференция за 2008 год (Казанский научный центр РАН, 2008). Публикации.

Результаты работы отражены в трех статьях в рецензируемых журналах, включенных в перечень ВАК, а также в материалах и тезисах вышеперечисленных конференций. Структура диссертации.

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, списка авторской литературы и цитируемой литературы, содержащей 89 наименований. Работа изложена на 110 страницах, включая 25 рисунков и 2 таблицы.

Основные результаты данной работы можно сформулировать следующим образом:

1. Разработан и создан оригинальный спектрометр ЯМР, обладающий высокой чувствительностью на рабочей частоте 5−6 МГц. Созданный стационарный спектрометр ЯМР позволяет регистрировать сигналы поглощения от пленок ванадия или ниобия толщиной в несколько десятков нанометров.

2. На основе анализа экспериментальных данных, касающихся структуры границы раздела в исследованных ранее слоистых тонкопленочных системах С/Ф, сделан вывод о том, что ванадий является наиболее подходящим материалом в качестве сверхпроводящего слоя для поиска эффекта спинового экранирования в тонких пленках сверхпроводник/ферромагнетик.

3. Установлено, что сдвиг Найта в ванадии уменьшается при переходе в сверхпроводящее состояние, что является необходимым условием для наблюдения эффекта спинового экранирования.

4. Экспериментально обнаружено, что в трехслойных образцах Ф/С/Ф происходит заметное искажение высокополевого крыла линии поглощения ЯМР в сверхпроводящем состоянии образца. Анализ характера искажения формы линии, а также анализ его зависимости от толщины сверхпроводящего слоя ванадия в трехслойных образцах №/У/№ позволили сделать однозначный вывод о том, что данный эффект обусловлен предсказанным ранее эффектом спинового экранирования в слоистых системах сверхпроводник/ферромагнетик.

СПИСОК АВТОРСКОЙ ЛИТЕРАТУРЫ.

А1. Структура границ раздела в многослойных тонкопленочных металлических гетероструктурах /И.А.Гарифуллин, Н. Н. Гарифьянов, Р. И. Салихов //Сборник трудов симпозиума 9-ый Международный Симпозиум «Порядок, беспорядок и свойства оксидов». — ODPO-9. Ростов-на-Дону, п. Лоо, 19−23 сентября 2006 г.- Ростов н/Д: Изд-во РГПУ, 2006, — Т.1.-С.99−102.

А2. Структура границ раздела в многослойных тонкопленочных металлических гетероструктурах /И.А.Гарифуллин, Н. Н. Гарифьянов, Р. И. Салихов //Известия РАН. Серия физическая.- 2007. Т.71, № 2. С.280−282.

A3. Сдвиг Найта в сверхпроводящем ванадии /И.А.Гарифуллин,.

H.Н.Гарифьянов, Р. И. Салихов, Л. Р. Тагиров //Письма в ЖЭТФ.- 2008, — Т.87, № 6, — С.367−371.

А4. Knight shift in the superconducting vanadium /I.A.Garifullin, N.N.Garifyanov, R.I.Salikhov, L.R.Tagirov //Book of abstracts, EUROMAR magnetic resonance conference — 6−11 July 2008, St.Petersburg.- St. Petersburg 2008.-P.170.

A5. Experimental observation of the spin screening effect in superconductor/ferromagnet thin film heterostructures /R.I.Salikhov,.

I.A.Garifullin, N.N.Garif yanov et al. //Phys. Rev. Lett.- 2009, — У.102. P.87 003. A6. Экспериментальное наблюдение эффекта спинового экранирования в тонкопленочных гетероструктурах сверхпроводник/ферромагнетик /И.А.Гарифуллин, Н. Н. Гарифьянов, Р. И. Салихов, Л. Р. Тагиров //Сборник трудов симпозиума XIII Международный Симпозиум «Нанофизика и наноэлектроника». — Институт Физики Микроструктур РАН, Нижний Новгород, 16−20 марта 2009 г.- отпечатано ИФМ РАН, Ниж. Новгород, 2009.-Т.1. С.22−23.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

.